Coïncidences entre les cellules A et B

La géométrie du prototype multicellulaire permet d’obtenir des événements en coïncidence et ainsi

d’améliorer la discrimination des événements du bruit de fond (cf. section 3.6). Etant donnée la taille de

ce détecteur prototype, les coïncidences attendues proviennent essentiellement de muons cosmiques

tra-versant au moins deux cellules. Après alignement en temps, les spectres des cellules A et B peuvent être

superposés. Un algorithme a été developpé pour déterminer les coïncidences entre les cellules A et B

dont les résultats seront présentés dans le chapitre suivant. La corrélation en temps des deux cellules

per-met de déterminer les dépôts d’énergie ayant lieu dans une fenêtre de 35 canaux. En effet, le temps mort

du détecteur est de

3 s et l’intervalle choisi correspond au temps de montée d’un pic. La figure 5.17

présente des spectres d’acquisition des cellules A et B. Elle confirme l’existence d’événements en

coïn-cidence. Cependant, deux types de coïncidence sont observées. Les "vraies" coïncidences correspondent

à des dépôts dénergie séparés de moins de 35 canaux et caractérisés par des pics. On constate l’existence

d’un autre type de coïncidence où seulement un des dépôts est caractérisé par un pic, l’autre

correspon-dant à un signal présentant une forme plus symétrique. Sur l’échantillon présenté sur la figure 5.17, sept

Temps (s)

0 100 200 300 400 500 600 700 800

Energie (keV)

0 50 100 150 200 cellule A cellule B

FIG. 5.17 – Evénements en coïncidence. L’alignement temporel des spectres d’acquisition des cellules A et B

montrent la présence d’événements en coïncidence entre les deux cellules.

"vraies" coïncidences sont détectées. Elles correspondent à des muons cosmiques. On remarque

néan-moins que l’interaction d’un muon dans une cellule semble induire un signal dans la cellule voisine.

Ce signal est clairement différent de celui caractéristique d’un événement correspondant à l’interaction

d’une particule dans la cellule. Il présente une forme moins asymétrique que ce dernier. Ces événements

ne sont pas détectés par l’analyse car ils sont caractérisés par un temps de montée de l’ordre de 3 s. La

fi-gure 5.18 présente une vue détaillée sur des plages de temps de l’échantillon présentée sur la fifi-gure 5.17.

Sur la plage présentée sur le graphique (a), la "vraie" coïncidence est à la position 585 s. Il s’agit d’un

muon cosmique. Les autres événements semblent induire des dépôts dans la cellule voisine quels que

soient leur énergie. Ces formes pourraient provenir d’une fuite thermique entre les cellules qui pourrait

Temps (s)

540 560 580 600 620 640

Energie (keV)

0 20 40 60 80 100 cellule A cellule B

Temps (s)

700 720 740 760 780 800

Energie (keV)

0 20 40 60 80 100 cellule A cellule B (a) (b)

FIG. 5.18 – Coïncidence ou/et diaphonie entre les cellules A et B. L’échantillon (a) présente une vraie coïncidence

à la position 585 s. Un événement interagissant dans la cellule B au temps 525 s induit un signal dans la cellule A caractérisé par un temps de montée de 3 s. Deux signals de diaphonie sont visibles sur le graphique (b).

provenir d’un mauvais scellage au Stycast des passages d’un fil vibrant. Un déchirement de la fine feuille

de cuivre séparant les deux cellules pourrait avoir eu lieu. Ce phénomène a pour inconvénient de produire

des "bosses" dans les spectres d’acquisition qui peuvent se superposer aux événements ou perturber la

ligne de base. Il semblerait que l’amplitude des "bosses" dépende de l’energie déposée par la particule

interagissant dans la cellule voisine. Ce phénomène induit de la diaphonie entre les cellules. Le signal

induit dans la cellule adjacente est clairement séparé d’un événement physique par sa forme. Il n’est pas

détecté (S/B

1). Il ne s’agit pas d’un signal dit en coïncidence de type muon-muon ou muon-électron.

On retiendra que la procédure développée pour analyser les données du prototype multicellulaire

permet de retrouver les amplitudes d’événements de basses énergies et de traiter l’empilement des

évé-nements, phénomène qui s’avère important pour la cellule contenant la source d’électrons de conversion

de

. L’efficacité de la méthode en fonction de la coupure imposée sur la valeur du rapport S/B a

été évaluée. Elle a permis de mettre en évidence qu’une coupure S/B

5 permet de conserver une bonne

efficacité de détection avec un taux de contaminations négligeable. La méthode d’analyse présentée ici

sera appliquée dans le chapitre suivant pour les données des cellules A et B.

Résultats expérimentaux de MACHe3

Sommaire

5.1 Principe de la méthode d’analyse des données . . . . 97 5.2 Simulation des données d’acquisition . . . 103 5.3 Application de la procédure d’analyse aux données simulées . . . 107 5.4 Application de la méthode aux données expérimentales . . . 113

Ce chapitre présente les résultats expérimentaux sur la première cellule prototype et le prototype

multicellulaire de MACHe3 et plus précisément la détection des bruits de fond à la recherche de matière

sombre non-baryonique. Dans un premier temps, les résultats obtenus par une méthode de

déconvolu-tion détaillée dans [141] sur une série de données acquise sur une cellule en 2001 seront présentés. Le

spectre des neutrons après irradiation du prototype par une source d’Am/Be en présence d’un blindage

de paraffine est présenté (6.1) pour mettre en évidence la signature possible des neutrons avec l’

. Le

spectre expérimental en énergie des muons cosmiques (6.2.1) obtenu dans la première cellule prototype

sera détaillé et comparé à la simulation réalisée avec l’environnement Geant4. Dans un deuxième temps,

la procédure d’analyse exposée dans le chapitre précédent sera appliquée sur les données de la

désaiman-tation 5 (d5) acquises sur le prototype multicellulaire en présence d’un château de plomb de couverture

totale de 80%. La détection des muons cosmiques dans les cellules A et B est détaillée. Les résultats

concernant la détection des électrons de basse énergie provenant de la source de

seront exposés. Le

spectre des électrons de basses énergies de la source de très faible activité placée à l’intérieur de la cellule

B sera présenté. Ces résultats sont publiés dans [146]. La méthode de coïncidence entre les cellules A et

B sera détaillée. La corrélation temporelle entre ces deux cellules sera utilisée pour mettre en évidence

la possibilité de discriminer les événements du bruit de fond en coïncidence.

122 6.1 Détection des neutrons

6.1 Détection des neutrons

Un dispositif expérimental a été mis en oeuvre pour montrer la possibilité de séparer

l’interac-tion des neutrons dans l’ par le processus de capture neutronique. Une expérience avec une source

d’Am/Be placée à 30 cm du cryostat a été réalisée. L’activité de la source est de 2,2

10

=

Bq. Elle

produit un spectre continu de neutrons jusqu’à 10 MeV piqué à 3 MeV. Un blindage de paraffine

d’épais-seur 30 cm a été disposé entre la source et le cryostat pour permettre de thermaliser les neutrons et ainsi

favoriser le processus de capture neutronique. Après thermalisation, les neutrons sont majoritairement

capturés en laissant une énergie caractéristique. La figure 6.1 présente le spectre en énergie des neutrons

Energie (keV)

400 500 600 700 800 900

Coups

0

5

10

15

20

25

30

35

40

45

50

650 keV 764 keV

Collaboration MACHe3

H + 764 keV

3

p +

→

He

3

n +

FIG. 6.1 – Spectre en énergie des neutrons dans la cellule prototype. Le pic de capture neutronique est observé à

650 keV. Le décalage en énergie par rapport à la valeur théorique est de 15%

pour un temps d’acquisition de

4,6 h à une température de

basée sur une procédure de déconvolution [141]. L’étalonnage de la cellule a été réalisé à l’aide d’un

fil auxiliaire par la méthode par impulsion de courant par l’équipe du CRTBT [136]. La distribution en

énergie obtenue indique un pic à 650 keV avec une largeur à mi-hauteur de 20 keV. La résolution obtenue

sur le pic de capture est de

3%. Ce spectre démontre la possibilité de signer l’interaction des neutrons

dans l’ . Des événements de part et d’autre du pic de capture sont observés. Ils correspondent à la

diffusion élastique n-

.

Un décalage en énergie est observé par rapport à la valeur attendue par le processus de capture qui

li-bère une énergie de 764 keV à l’intérieur de la cellule. Celle-ci peut être attribuée à la perte d’énergie

par production de photons UV ou au mécanisme de Kibble-Zurek [143] conduisant à la formation de

vortex. En effet, si les 764 keV sont uniformément distribués dans la région d’interaction, la température

augmente provoquant une transition de phase dans cette région, qui n’est alors plus superfluide. Lors

de la diffusion des particules libérées, celle-ci se refroidit. Le liquide retourne dans un état superfluide

en plusieurs endroits ayant des phases aléatoires de fonctions d’onde, ce qui conduit à la formation de

défauts topologiques [133]. La réaction de capture neutronique par l’ libère une quantité d’énergie

qui est distribuée en énergies cinétiques pour le proton (573 keV) et le tritium(194 keV). Cette énergie

est déposée sur une trace totale de longueur

100 m. Cette région de forte densité en énergie peut alors

se réchauffer jusqu’au dessus de la température critique T

?

et conduire à la formation de vortex [130].

La fraction d’énergie émise en scintillation dans le cas de la capture neutronique est estimée à 7% [130].

Les incertitudes d’étalonnage levées, une perte d’énergie liée aux scénarii de type Kibble-Zurek reste

permise.

Dans le document Détection directe de Matière Sombre non-baryonique avec l'hélium 3 (Page 121-126)